Láser Vicente Aboites

EL LÁSER

Autor: VICENTE ABOITES

COMITÉ DE SELECCIÓN
EDICIONES
DEDICATORIA
PREFACIO
I. LUZ Y MATERIA
II. AMPLIFICADORES Y OSCILADORES ÓPTICOS
III. SISTEMAS LÁSER ESPECÍFICOS
RESEÑA HISTÓRICA
AGRADECIMIENTOS
CONTRAPORTADA

COMITÉ DE SELECCIÓN

Dr. Antonio Alonso

Dr. Juan Ramón de la Fuente

Dr. Jorge Flores

Dr. Leopoldo García-Colín

Dr. Tomás Garza

Dr. Gonzalo Halffter

Dr. Guillermo Haro †

Dr. Jaime Martuscelli

Dr. Héctor Nava Jaimes

Dr. Manuel Peimbert

Dr. Juan José Rivaud

Dr. Emilio Rosenblueth

Dr. José Sarukhán

Dr. Guillermo Soberón

Coordinadora Fundadora:

Física Alejandra Jaidart †

Coordinadora:

María del Carmen Farías

EDICIONES
Primera edición, 1991

La Ciencia desde México es proyecto y propiedad del Fondo de Cultura
Económica, al que pertenecen también sus derechos. Se publica con los
auspicios de la Subsecretaría de Educación Superior e Investigación Científica
de la SEP y del Consejo Nacional de Ciencia y Tecnología.

D.R. © 1991, FONDO DE CULTURA ECONÓMICA, S. A. DE C. V.

Av. de la Universidad, 975; 03100 México, D.F.

ISBN 968-16-3578-7

Impreso en México.

DEDICATORIA

Para Margarita con amor, y para los trabajadores mexicanos gracias a cuyos
impuestos un pequeño grupo de personas en este país podemos dedicarnos al
quehacer científico.

PREFACIO

Son realmente pocos los descubrimientos científicos de este siglo que hayan
tenido una repercusión tan profunda en nuestra vida científica y tecnológica
como la ocasionada por el láser.

Este instrumento ha permitido en muchas ramas de la ciencia un avance sin
precedente que, sin él, no hubiera sido posible. Asimismo, son innumerables las
aplicaciones del láser en diferentes campos tecnológicos. Ha permitido
solucionar tantos problemas científicos y tecnológicos que se le llegó a definir
como "instrumento que es solución en busca de problemas". ¿De qué manera
funciona este versátil instrumento, capaz de permitirnos detectar un solo átomo
o de cortar como si fuera mantequilla una placa de acero de varios centímetros
de espesor? Explicar su funcionamiento es el objetivo del presente libro; esto es,
presentar una exposición capaz de responder con claridad las siguientes
preguntas: ¿qué es un láser?, ¿cómo funciona?, ¿cómo llegó a desarrollarse?,
¿cuántos tipos de láser existen y qué aplicación se da a cada uno de ellos?

La exposición de este libro se ha tratado de mantener a un nivel básico, que
pueda ser seguido con interés y sin dificultad por cualquier joven con educación
media superior, en quien esperamos realmente ayudar a despertar el amor e
interés por la ciencia y la tecnología.

I. LUZ Y MATERIA

El desarrollo del láser, como el de cualquier otro descubrimiento importante,
fue posible gracias a los avances previamente logrados en otras disciplinas
científicas. En el caso que nos ocupa, estas disciplinas las encontramos
fundamentalmente en la física moderna y, en particular, en la parte de ésta
llamada mecánica cuántica. A su vez, el germen que dio origen a la mecánica
cuántica lo encontramos en el siglo XIX, cuando los científicos de la época
trataron de encontrar la distribución del espectro emitido por un cuerpo
caliente. Por tanto comenzaremos nuestra exposición aquí.

RADIACIÓN TÉRMICA

Si calentamos un objeto a 200° C podremos notar al acercar la mano a éste que
emite cierta radiación invisible llamada calor o radiación infrarroja. Si ahora
aumentamos la temperatura del objeto hasta 600° C (la que produce por lo
común una estufa eléctrica) notaremos que una tenue luz roja empieza también
a ser emitida. Aumentando la temperatura del objeto a 2 000° C (la del
filamento interno de un foco eléctrico) emitirá radiación visible de color
amarillo y si seguimos aumentando continuamente la temperatura el color que
observaremos será progresivamente, azul, violeta, etc. Este es un resultado fácil
de comprobar.

La figura I.1 muestra el espectro electromagnético, indicando la región del
espectro que nos es visible, y la figura I.2 muestra los resultados experimentales
observados al realizar un experimento como el anteriormente descrito. En esta
figura aparece la intensidad de radiación emitida por longitud de onda para
varias temperaturas.

Figura I.1. Líneas de potencia

Podemos observar que, a medida que aumenta la temperatura del cuerpo, el
punto máximo de intensidad se desplaza hacia longitudes de onda cada vez
menores. Este hecho se conoce como la ley de desplazamiento de Wien.
Asimismo, de la figura I.2 podemos notar que la energía total emitida por un
cuerpo caliente a una temperatura T es proporcional al área contenida bajo la
curva a esa temperatura. Entre más caliente esté el cuerpo, más energía en
forma de radiación emite. Este resultado es la ley de Stefan-Boltzmann, que
expresa que la energía total irradiada por un cuerpo con una temperatura T
aumenta en forma proporcional a la cuarta potencia de la temperatura a que se
encuentra.

Uno de los resultados más sorprendentes de este problema radica en que los
resultados experimentales graficados en la figura I.2 no dependen de la
naturaleza o forma del cuerpo en cuestión. Esto significa, por ejemplo, que si
tenemos dos trozos de forma arbitraria, uno de platino y otro de acero, y los
calentamos, la gráfica de intensidad de radiación emitida por longitud de onda
(como la de la figura I.2) para varias temperaturas tendrá las mismas
características generales en ambos casos.

El problema al que se enfrentaron los científicos de fines del siglo XIX fue tratar
de explicar teóricamente los resultados experimentales mostrados en la figura
I.2. Su problema era construir un modelo teórico-matemático capaz de
reproducir las observaciones experimentales. Claro está, inicialmente la
herramienta de que ellos se valieron fue la física y la matemática entonces
conocidas (¡no tenían otra alternativa!). En particular, hicieron uso de la física

estadística que había sido previamente desarrollada por Ludwing Boltzmann,
James Clerk Maxwell, Josiah Willard Gibbs y algunos otros.

Un científico que trabajó intensamente en tratar de resolver el problema de la
radiación térmica emitida por un cuerpo caliente fue James Jeans, quien
planteó el problema esencialmente de la siguiente manera: dado que las leyes de
la física estadística nos permiten determinar con precisión la distribución de
energía de las moléculas de un gas y puesto que se quiere obtener la distribución
de energía emitida por longitud de onda por un cuerpo caliente entonces sólo
debemos aplicar los mismos métodos estadísticos a ambos problemas.

Figura I.2.

Para ver el problema central al que se enfrentó Jeans realicemos el siguiente
"experimento pensado" (Gedankenexperiment es el término original en
alemán). Este tipo de experimentos, como su nombre lo indica, no son
realizados físicamente sino sólo "pensados". En ellos se aplican las leyes físicas
conocidas y se deduce el resultado que obtendríamos si realizáramos el
experimento.

Consideremos dos cubos huecos rectangulares de dimensión L por lado. En el
primero introduciremos algunas moléculas de gas y en el segundo
introduciremos radiación electromagnética de cierta longitud de onda l.
Debemos añadir que las paredes internas de este último cubo están hechas de
un material capaz de absorber (y por lo tanto de emitir) radiación de cualquier
longitud de onda. Es decir, la radiación electromagnética contenida allí será
indefinidamente absorbida y reemitida por las paredes del cubo.

Al cabo de un cierto tiempo y debido a la transferencia de energía cuando las
moléculas chocan unas contra otras, la distribución de energía de las moléculas
contenidas en el primer cubo estará dada por las leyes de la física estadística. La

energía promedio de cada molécula será igual a la energía total disponible E,
dividida entre el número total de moléculas N. Este resultado es conocido como
la ley de equipartición de energía, y es un resultado básico de la física
estadística.

Si nosotros observáramos el espectro de radiación electromagnética contenido
en el segundo cubo, veríamos que —como ya sabemos— es un espectro continuo
cuya forma exacta está determinada por la temperatura a que se encuentran las
paredes del cubo. Así, la energía de la radiación electromagnética inicialmente
introducida en el cubo, debió distribuirse en los varios modos posibles de
oscilación dentro de éste.

Por simplicidad supongamos ahora un "cubo" unidimensional de longitud L. Si
la longitud de onda de la radiación inicialmente introducida fue l = L vemos que
los modos posibles de oscilación dentro del "cubo" son aquellos que tengan
longitudes de onda l/2, l/3, l/4,..., etc., esto es, longitudes de onda cada vez más
cortas.

Como vemos, el número de tales modos posibles de oscilación es infinito y, por
lo tanto, si aplicamos la ley de equipartición de energía de la física estadística
obtendremos que la energía promedio por modo de oscilación es nula, pues el
número de grados de libertad es infinito.

Aún más, su hubiéramos introducido, por ejemplo, luz roja en el cubo, ésta se
hubiera convertido progresivamente en luz azul, violeta, ultravioleta, rayos X,
rayos gamma, y así sucesivamente, sin límite alguno. Por lo tanto, al abrir el
horno de la cocina deberíamos morir instantáneamente al ser alcanzados por
una mortífera radiación de muy corta longitud de onda. Este hecho, conocido
como la "catástrofe ultravioleta", mostró la incapacidad de la física del siglo XIX
—ahora llamada física clásica— para resolver algunos problemas importantes.

Para todo el mundo quedó entonces claro que si se quería evitar la catástrofe
ultravioleta deberían realizarse cambios radicales en los modelos de la física
clásica hasta entonces aceptada.

LOS CUANTA DE ENERGÍA

El problema de la radiación térmica también conocido como el problema del
"cuerpo negro", fue resuelto por Max Planck en el año de 1900. Así se inició una
de las más importantes ramas de lo que ahora llamamos física moderna. Planck
halló la solución al postular que la energía de una onda electromagnética (o
cualquier otro sistema oscilante) puede existir en forma de paquetes llamados
cuanta. La energía E de cada cuanta es directamente proporcional a la
frecuencia de oscilación. Esto es

E = hv

donde h es una constante universal, hoy conocida como constante de Planck y
que vale h = 6.6256 x 10 -34 joules-segundo.

Con esta suposición y haciendo uso de la física estadística se puede ahora
calcular la distribución de energía emitida por longitud de onda por un cuerpo a
la temperatura T. El resultado es una expresión matemática que concuerda
maravillosamente con los resultados experimentales mostrados en la figura I.2.
¡El problema del cuerpo negro estaba así resuelto!

Aunque Planck tuvo la necesidad de postular la cuantificación de la energía, él
no creía realmente en la existencia física de tales paquetes energéticos. Sin
embargo la evidencia experimental mostró, en efecto, que un sistema físico no
puede intercambiar cantidades arbitrarias de energía sino sólo cantidades
cuantizadas. Asimismo, dicha evidencia experimental mostró que los cuanta se
comportan como partículas. Es decir, los cuanta no eran sólo un recurso
matemático que permitió resolver un problema, sino entes físicos reales. Dos
importantes experimentos que apoyaron decididamente esta idea fueron el
efecto fotoeléctrico y el efecto Compton; el primero fue explicado por Albert
Einstein en 1905 y el segundo por Arthur H. Compton en 1923.

ÁTOMOS Y TRANSICIONES ELECTRÓNICAS

El primer modelo "moderno" del átomo fue proporcionado por Ernest
Rutherford. Este modelo estaba basado en sus resultados experimentales que
mostraban conclusivamente que el átomo está formado por un núcleo muy
masivo con carga positiva, alrededor del cual giraban los electrones, con carga
negativa, formando un sistema similar a un pequeño sistema planetario. El
problema fundamental de este modelo estaba en que, de acuerdo con la teoría
electromagnética clásica, una partícula cargada como un electrón, girando en
una órbita, debería radiar ondas electromagnéticas y perder así rápidamente
toda su energía. Es decir, un átomo sería un sistema inestable en el cual sus
electrones se colapsarían siguiendo órbitas espirales hacia el núcleo atómico y
emitiendo en el proceso un breve destello de radiación electromagnética de una
cienmillonésima de segundo. El universo, tal como lo conocemos, no podría
existir. Nuevamente, como en el problema de la radiación térmica, la física
clásica era incapaz de proporcionar una respuesta congruente con la
observación experimental.

Quien solucionó en 1913 esta paradójica situación fue el físico Niels Bohr al
proponer un modelo atómico en el cual los electrones únicamente pueden
encontrarse en un número discreto de órbitas alrededor del núcleo; para que un
electrón pase de una órbita a otra debe emitir (o absorber, según el caso) un
cuanto de energía. Así, Bohr sintetizó con su modelo los resultados
experimentales de Rutherford y las proposiciones teóricas de Planck.

La figura I.3 muestra la estructura de un átomo de acuerdo con la teoría de
Bohr. En este ejemplo tenemos que un electrón puede encontrarse solamente en
una de las cinco órbitas mostradas. Para que el electrón pase de la primera a la
segunda órbita necesita recibir un cuanto con energía exactamente igual a la
diferencia de energía entre la primera y la segunda órbita. Igualmente, el paso
de un electrón de una órbita superior a otra inferior sólo será posible si éste
emite un cuanto con energía igual a la diferencia de energía entre dichas órbitas.

Figura I.3.

Nótese que si el electrón se encuentra en la primera órbita no podrá emitir
ningún cuanto de energía puesto que ya no hay órbitas de menor energía a las
cuales pueda descender. Por otra parte, también debe observarse que a partir de
la última órbita (en el caso de la figura, la 5ª. órbita), si el electrón recibe otro
cuanto de energía éste pasará a ser un "electrón libre" y se separará del átomo,
pues ya no hay más órbitas superiores a las cuales pasar. Entonces decimos que
el átomo está ionizado, esto es, se ha convertido en un átomo que ha perdido
uno o varios de sus electrones.

El modelo de Bohr explicó los espectros de emisión de átomos simples como el
hidrógeno y el helio, y proporcionó las bases para comprender el espectro de
átomos más complejos. Claro está, la física atómica no se detuvo allí; pronto
este modelo fue incapaz de explicar nuevas observaciones experimentales y
como consecuencia tuvo que ser mejorado. No obstante, las ideas esenciales del
modelo atómico de Bohr que hemos expuesto son suficientes para comprender
lo que veremos a continuación.

INTERACCIÓN ÁTOMO-CUANTO

Ahora enunciaremos los procesos básicos de interacción entre la materia y la
radiación electromagnética que en su más pequeña escala se reducen a los
procesos de interacción entre átomos y cuantos de energía de radiación
electromagnética.

Supondremos un sistema atómico elemental con dos niveles de energía E1 y E2
en el cual el primer nivel corresponde a un electrón en su órbita inferior y el
segundo nivel corresponde a un electrón en su órbita superior. En el primer
caso diremos que el átomo se encuentra en su estado base y en el segundo caso
en su estado excitado. Como vimos en la sección anterior, este sistema atómico

sólo podrá interaccionar con cuantos que tengan una energía E igual a la
diferencia de energía E = E2 - E1. Por lo tanto, la frecuencia v asociada a dichos
cuantos de energía es

E2 - E1
v
=
h

En tal caso diremos que la interacción átomo-cuanto es un proceso resonante.
En este libro sólo consideraremos interacciones resonantes.

Por brevedad, de ahora en adelante llamaremos fotón a un "cuanto de radiación
electromagnética". El término fotón fue introducido por Einstein al estudiar el
efecto fotoeléctrico.

El primer proceso de interacción átomo-fotón que veremos es el proceso de
absorción, que se muestra esquemáticamente en la figura I.4. Consiste en la
interacción entre un fotón y un átomo que inicialmente se encuentra en su
estado base. El resultado de esta interacción es que el átomo "absorbe" al fotón y
usa su energía para pasar a su estado excitado.

Figura I.4. Absorción

El siguiente proceso importante de interacción átomo- fotón es el proceso de
emisión espontánea, el cual se muestra esquemáticamente en la figura I.5.
Ahora tenemos un átomo ya excitado inicialmente, que en forma espontánea (y
generalmente en un tiempo breve, del orden de 10-8 segundos) pasa a su estado
base emitiendo en el proceso un fotón con energía igual a la diferencia de
energía entre los dos estados. El fotón se emite en una dirección totalmente
aleatoria.

Figura I.5. Emisión espontánea

Finalmente, el otro proceso importante de interacción átomo-fotón es el proceso
de emisión estimulada. Su existencia fue propuesta por Albert Einstein en 1917
y es el proceso fundamental gracias al cual existe el láser. La figura I.6 muestra
esquemáticamente tal proceso. En él tenemos la interacción entre un fotón y un
átomo que inicialmente se encuentra en su estado excitado. Como resultado de
esta interacción el átomo pasa a su estado base emitiendo en el proceso un fotón
que tiene las mismas características de dirección y de fase que el fotón inicial.
Por lo tanto, decimos que la radiación electromagnética que resulta es
coherente.

Figura I.6. Emisión estimulada

Podemos realmente afirmar que el germen que dio origen al desarrollo del láser
fue dado a la vida cuando este fenómeno de "emisión estimulada" fue
propuesto. De hecho, la palabra láser es el acrónimo de la expresión en inglés
Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation, que en español
podemos traducir como "amplificación de la luz por emisión estimulada de
radiación".

II. AMPLIFICADORES Y OSCILADORES
ÓPTICOS

En raras ocasiones nos hallaremos en una situación en la que debamos
considerar la interacción de un solo átomo con un solo fotón, tal como hemos
hecho en el capítulo anterior. En vez de esto tendremos la interacción de un
gran número de fotones con una enorme cantidad de átomos. Debemos por
tanto discutir esta última situación y obtener resultados que nos permitan saber
cuál será el resultado neto de la interacción entre grandes cantidades de átomos
con fotones para posteriormente comprender qué es un amplificador y un
oscilador láser.

ABSORCIÓN Y AMPLIFICACIÓN DE LUZ

En esta sección discutiremos cómo podemos describir la interacción de grandes
cantidades de fotones con átomos. Consideremos un flujo S de fotones
propagándose a lo largo de una cavidad cilíndrica de longitud L, tal como se
muestra en la figura II.1.

Figura II.1.

Supondremos que dicha cavidad tiene N átomos por unidad de volumen de los
cuales una cantidad N2 son átomos que se encuentran en su estado excitado y N1
en su estado base, que se representan como puntos blancos o negros,
respectivamente, en la figura II.1. Esto es, el número total de átomos por unidad
de volumen N está dado por la suma de los que se encuentran en el estado
excitado N2 y aquellos que están en su estado base N1:

N = N1 + N 2

Al propagarse el flujo S de fotones a través de la cavidad y entrar en interacción
con átomos que estén excitados, ocurrirá el proceso de emisión estimulada.
Como hemos visto en el capítulo anterior, este proceso traerá como
consecuencia la amplificación del flujo inicial de fotones S. Esto debido a que,
como ya sabemos, cada fotón del flujo incidente que interactúe con un átomo

inicialmente excitado puede dar lugar por medio del proceso de emisión
estimulada a la emisión de un segundo fotón, conjuntamente con la transición
del átomo del estado excitado al estado base o no excitado. Sin embargo, debido
a que en dicha cavidad también hay átomos que se encuentran en su estado
base, al interactuar el flujo S de fotones con dichos átomos el proceso de
absorción de fotones ocurrirá, y con esto disminuye el flujo inicial S de fotones.
Ello se debe a que cada fotón que interactúe con un átomo inicialmente en su
estado base será absorbido por dicho átomo y éste pasará a un estado excitado.

Si por un momento consideramos solamente el proceso de emisión estimulada,
vemos que la amplificación de un flujo incidente, que designaremos por Si,
después de propagarse a lo largo de una distancia arbitraria DZ a lo largo de un
eje Z (véase la figura II.2) será mayor si la cantidad de átomos excitados N2
crece. Es decir, mientras mayor sea N2, mayor será el incremento en el flujo
inicial de fotones. Claro está que mientras mayores sean las distancias
recorridas (DZ) por el flujo inicial de fotones, también aumentará la
amplificación que el mismo sufrirá. Por tanto, si aumentamos cualquiera de las
cantidades DZ, N2 o Si, el incremento en el flujo inicial de fotones también
aumentará.

Figura II.2.

De forma similar, si ahora consideramos únicamente el proceso de absorción,
vemos que la absorción del flujo incidente Si después de propagarse a lo largo
del eje Z una distancia arbitraria DZ (véase la figura II.3) será mayor cuanto
más grande sea la cantidad de átomos N1 que se encuentran en su estado base.
Cuando crece N1, mayor será el decremento en el flujo inicial de fotones. Esto es,
por un razonamiento análogo al anterior tenemos que el decremento en el flujo
inicial de fotones será mayor cuando crezca la longitud DZ en que se propaga
dicho flujo, la cantidad de átomos en su estado base N1 y la cantidad inicial de
fotones Si. Aumentando cualquiera de las cantidades DZ, N1 o Si, el decremento
en el flujo inicial de fotones también aumentará.

Sin embargo, en la realidad debemos considerar simultáneamente los dos
procesos anteriores de emisión estimulada y de absorción. Dado que el primer
proceso tiende a amplificar el flujo incidente dependiendo de la cantidad de

átomos que se encuentran en el nivel superior N2, mientras que el segundo
proceso tiende a disminuir el flujo incidente dependiendo de la cantidad de
átomos que se encuentran en el nivel base N1, al considerar simultáneamente los
dos procesos el resultado final dependerá de la cantidad de átomos que se
encuentran en el estado excitado y en el base. Si estas cantidades son iguales,
tendremos entonces que en promedio la amplificación y la absorción que sufre
el pulso inicial son iguales, y por tanto el flujo final no será ni mayor ni menor
que el flujo de fotones inicialmente incidente. Esto es, si

N2 = N1

entonces el cambio neto del flujo de fotones por unidad de longitud es cero, es
decir, la cantidad de fotones que sale de la cavidad cilíndrica mostrada en la
figura II.1 es la misma que la que entró.

Por otra parte, si el número de átomos excitados N2 que hay en la cavidad es
menor que el número de átomos en su estado base N1, el resultado promedio
total será de una reducción del flujo inicial de fotones. Esto es, si

N2 < N1

el flujo inicial de fotones será absorbido. Ello implica que disminuye el flujo
inicial de fotones Si a lo largo de su propagación por la cavidad cilíndrica
mostrada en la figura II.1. Esto es, el flujo de fotones es absorbido por el medio,
lo cual se muestra en la figura II.3.

Figura II.3.

Finalmente, si el número de átomos excitados N2 que hay en la cavidad es
mayor que el número de átomos en estado base N1, el resultado promedio total
será de un incremento al flujo inicial de fotones. Entonces, si

N 2 > N1

el flujo inicial de fotones será amplificado. Entonces el flujo de fotones Si se
incrementa a lo largo de su propagación por la cavidad cilíndrica mostrada en la
figura II.1. Esto es, el flujo de electrones es amplificado por el medio, como se
muestra en la figura II.3.

AMPLIFICADORES ÓPTICOS

Contamos ahora con las ideas básicas necesarias para la comprensión del
funcionamiento de un amplificador óptico, también conocido como
amplificador láser. Este es un sistema tal que al introducirle un flujo inicial de
fotones Si nos proporciona en su salida un flujo final de fotones Sf mayor que el
flujo inicial Si. Dichos amplificadores ópticos generalmente tienen un aspecto
similar al mostrado en la figura II.1, es decir, un cilindro por un extremo del
cual entra en flujo inicial de fotones Si y otro por el cual sale el flujo final de
fotones amplificado Sf.

Como hemos visto en la sección anterior, la condición necesaria para tener
amplificación del flujo inicial de fotones Si es que el número de átomos excitados
N2 que se encuentra en la cavidad amplificadora sea mayor que el número de
átomos que se encuentra en su estado base N1. La condición anterior se conoce
como condición de inversión de población y el problema central para la
realización práctica de un amplificador óptico está en cómo lograr dicha
inversión de población. Es decir, el problema es conseguir que la mayoría de los
átomos que se encuentran en la cavidad amplificadora pasen de su estado base,
que es el estado normal en que cualquier átomo se encuentra cuando no es
perturbado, a un estado excitado.

Para lograr dicha inversión de población es necesario algún dispositivo que
proporcione la energía que los átomos de la cavidad amplificadora requieren
para pasar de su estado base a un estado excitado. Este dispositivo recibe el
nombre de "sistema de bombeo" y puede ser de varios tipos, aunque los más
usuales son de tipo óptico o de tipo eléctrico.

En el caso de un sistema de bombeo de tipo óptico lo que tenemos es la cavidad
amplificadora circundada por una o varias lámparas luminosas de destello flash
muy potentes. Al ser disparadas dichas lámparas, los fotones que éstas emiten
son absorbidos por los átomos de la cavidad amplificadora, los cuales pasan de
su estado base a un estado excitado. Con esto se logra la inversión de población.

La figura II.4 muestra la sección transversal de dos arreglos posibles para la
colocación de las lámparas flash en un amplificador bombeado ópticamente.

Figura II.4.

En un sistema de bombeo de tipo eléctrico se produce una intensa descarga
eléctrica a través de los átomos que se encuentran en la cavidad amplificadora.
De este modo los energéticos electrones de la descarga transfieren por colisiones
electrón-átomo parte de su energía a los átomos contenidos en la cavidad,
logrando que éstos pasen de su estado base a un estado excitado. Así se da la
inversión de población.

La figura II.5 muestra la sección transversal de un amplificador óptico
bombeado eléctricamente, usando un cañón de electrones.

Figura II.5.

Para amplificar un pulso de luz usando un amplificador óptico dotado de un
sistema de bombeo óptico o eléctrico, se sincroniza el paso del pulso de luz con
el disparo del sistema de bombeo. Es importante que estos dos eventos estén
perfectamente sincronizados, pues si el sistema de bombeo es disparado antes o
después de que llegue el pulso de luz al amplificador, dicho pulso no será
amplificado.

La figura II.6 muestra la simulación computacional de la amplificación de un
pulso de luz que pasa a través de un amplificador óptico. Pueden observarse el
pulso inicial y el pulso final amplificado.

Figura II.6.

OSCILADOR ÓPTICO

Después de exponer el principio básico de operación de un amplificador óptico,
podemos fácilmente comprender el principio de funcionamiento de un
oscilador óptico, también conocido como oscilador láser, o simplemente láser.

Consideremos una cavidad amplificadora con un sistema de bombeo, a la cual
hemos colocado en sus extremos un par de espejos planos (o ligeramente
cóncavos) tal como se muestra en la figura II.7, donde la línea punteada indica
el eje óptico del sistema.

Este par de espejos paralelos recibe el nombre de resonador óptico. Uno de los
espejos del resonador es casi 100% reflejante, y el otro tiene una reflectancia
típica de alrededor del 90%.

Para comprender qué función tiene el resonador óptico nos referiremos a la
figura II.8, la cual muestra al oscilador óptico inmediatamente después de que
el sistema de bombeo fue disparado.

Podemos ver que cualquier fotón que sea emitido en una dirección diferente de
la definida por el eje óptico del resonador óptico se perderá, mientras que
cualquier fotón emitido a lo largo del eje óptico del oscilador será amplificado
por el proceso de emisión estimulada e inmediatamente generaremos un
enorme flujo de fotones confinados por el resonador óptico, que se propaga a lo
largo del eje óptico. Si el resonador óptico no estuviera allí, después de disparar
el sistema de bombeo los átomos que fueron excitados pasarían a su estado base
debido al proceso de emisión espontánea, emitiendo fotones en todas
direcciones y perdiendo la energía recibida por el sistema de bombeo.

Figura II.7.

La presencia del resonador óptico nos permite extraer en forma eficiente la
energía que el sistema de bombeo ha depositado en los átomos contenidos en la
cavidad amplificadora. Debido a que uno de los espejos del resonador tiene una
reflectancia del 90%, esto permitirá que el 10% de los fotones que incidan allí
sean transmitidos fuera del resonador óptico, formando un haz de luz muy
intenso, monocromático (formado por fotones de idéntica energía), coherente
(pues todos sus fotones están en fase, ya que fueron producidos por el proceso
de emisión estimulada) y altamente direccional. Éstas son las propiedades
fundamentales de la luz láser que es generada por todo oscilador óptico.

Figura II.8.

En el tercer capítulo veremos las características específicas de construcción y
funcionamiento de varios de los láseres más importantes.

CONMUTACIÓN DE Q

Como veremos en el próximo capítulo hay osciladores ópticos o láseres que
operan en forma pulsada y otros que lo hacen en forma continua.

En general, el tiempo que dura un pulso de luz láser producido por un láser
pulsado depende de la duración del pulso óptico o eléctrico que produce el
sistema de bombeo. Para muchas aplicaciones prácticas la duración de tales
pulsos láser es bastante grande y la intensidad del pulso es demasiado pequeña.
Por lo tanto, se han diseñado varias técnicas que permiten obtener pulsos láser
de duración muy corta y de muy alta intensidad, características que son
necesarias casi para toda aplicación de un láser pulsado. En esta sección
veremos el principio de una de las más importantes técnicas para obtener pulsos
cortos e intensos. Esta técnica es conocida como "conmutación de Q" (Q-
Switching es el término original en inglés).

En el estudio de los sistemas oscilantes se ha definido una cantidad llamada
"factor de calidad", que se denota generalmente por la letra Q. Esta cantidad se
define como el cociente de la energía E almacenada por el sistema oscilante
dividido entre la rapidez con que dicha energía es perdida por el sistema. Como
sabemos, la rapidez con que un sistema pierde energía se denomina potencia P.
La expresión matemática para el factor de calidad es

donde v, es la frecuencia del oscilador y p= 3.1416.

Podemos ver que el factor de calidad Q nos permite caracterizar las pérdidas de
un sistema oscilante. Un oscilador con bajas pérdidas se caracteriza por tener
un alto valor de Q mientras que un oscilador con altas pérdidas se caracteriza
por tener un bajo valor de Q.

La figura II.9 muestra un oscilador óptico con altas pérdidas, es decir, con un
bajo valor de Q. Las pérdidas en este caso son producidas al introducir un
"objeto extraño" en el interior del resonador óptico que impide que el sistema
entre en oscilación. Por otra parte, la figura II.8 muestra un oscilador óptico con
bajas pérdidas y por tanto con un alto valor de Q. En este último caso no hay
nada que impida la oscilación óptica del sistema.

Figura II.9.

Es posible construir un oscilador óptico que contenga en el interior de su
resonador un interruptor óptico que nos permita variar a voluntad el valor Q de
la cavidad. Esto se muestra en la figura II.10. Si el interruptor está encendido un
flujo de fotones puede pasar a través de él; esto nos da un alto valor de Q. Por
otro lado, si el interruptor está apagado el flujo de fotones no puede atravesarlo;
tenemos entonces un bajo valor de Q.

Figura II.10.

Podemos ahora preguntarnos lo siguiente: ¿qué ocurre en los átomos
contenidos en la cavidad amplificadora cuando se tiene el interruptor óptico
apagado (o sea, un bajo valor de Q) y simultáneamente se dispara el sistema de
bombeo?

En este caso, dado que el sistema no puede entrar en oscilación y por lo tanto no
puede perder radiación láser hacia el exterior, toda la por el sistema de bombeo
será asimit contenidos en la cavidad amplificadora. Así, casi todos los átomos
pasarán a su estado excitado y muy pocos permanecerán en su estado base. Por
tanto, la cantidad N2 - N1 alcanzará un valor muy grande. A esta última cantidad
se le conoce como "nivel de inversión de población" o simplemente "inversión
de población". Si en este momento, en que tenemos un valor muy alto de
inversión de población, repentinamente encendemos el interruptor óptico
(obteniéndose así un alto valor de Q) el sistema entrará violentamente en
oscilación y muy pronto se generará un corto e intenso pulso de luz láser. Esto
se muestra en la figura II.11. Allí podemos ver el bajo valor inicial de Q; el
disparo del sistema de bombeo se inicia produciendo un incrementó en el valor
del nivel de inversión de población N2 - N1. En el instante ti en que accionamos
el interruptor óptico y tenemos un alto valor de Q, el nivel de inversión de
población rápidamente decrece, produciéndose un corto e intenso pulso de luz
láser.

Figura II.11.

Los valores típicos de duración y potencia de pulsos láser generados mediante
esta técnica son del orden de 10 a 100 x 10-9 segundos de duración y de 1 x 106 a
1 x 10 8 watts de potencia.

UN POCO DE HISTORIA

Como hemos visto a lo largo de estos capítulos, los conceptos básicos que dieron
origen al láser se remontan al siglo pasado, con el nacimiento de la física
cuántica. La física cuántica, relativista y clásica forman los pilares básicos en
que se sustenta la física moderna. Como se ha dicho, la física cuántica surgió
gracias a la incapacidad de la física de la época, ahora conocida como física
clásica, para explicar algunos fenómenos observados. El concepto básico de la
física cuántica es, como vimos en el primer capítulo, el del "cuanto" de energía,
introducido por Max Planck en 1900. A partir de allí se inicia un vertiginoso
desarrollo de la física cuántica y en 1917 Albert Einstein introduce el concepto
de emisión estimulada, idea básica en la cual se sustenta el láser.

Los primeros esfuerzos encaminados a construir dispositivos prácticos que
hacían uso del concepto de emisión estimulada no se dieron sino hasta 1954,
año en el cual, de manera simultánea pero independiente, Nikolay G. Basov y
Alexander M. Prokhorov del Instituto Lebedev de Moscú, y Charles H. Townes
de la Universidad de Columbia, en Estados Unidos de América, construyeron un
amplificador de microondas llamado MÁSER (por el acrónimo de Microwave
Amplification by Stimulated Emission of Radiation), cuyo funcionamiento es
básicamente el descrito en este capítulo (cuando los fotones de la radiación
amplificada caen en el rango de las microondas, figura I.1). La contribución de
estos tres científicos fue internacionalmente reconocida cuando en 1964 se les
otorgó el premio Nobel de física.

Inmediatamente después de la construcción de los primeros MÁSER, varios
científicos intentaron poner dicho aparato en operación a longitudes de onda
cada vez menores. Pronto se dieron cuenta de que las condiciones físicas de
operación para producir la emisión estimulada en la región de luz visible
(Figura 1.1) eran muy diferentes de las requeridas en un MASER. Nuevamente
en forma simultánea pero independiente, en la Unión Soviética Alexander M.
Prokhorov y en Estados Unidos de América Charles H. Townes y Arthur L.
Schawlow —este último investigador de los Laboratorios Bell—, justificaron
teóricamente la idea del LÁSER (palabra compuesta, como hemos visto, por el
acrónimo de Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). A
partir de ese momento se inició una carrera por construir el primer láser.
Schawlow, como muchos otros investigadores, pensó que el mejor medio activo
que se podría utilizar sería un gas, mientras que Theodore H. Mainman,
entonces joven investigador de los Laboratorios Hughes en Malibú, California,
prefirió trabajar utilizando como medio activo cristales sintéticos de rubí. En
1960, Mainman mostró orgullosamente al mundo el primer láser en operación;
posteriormente, aunque también en 1960, el investigador de los Laboratorios
Bell , Ali Javan, puso a funcionar el primer láser de gas en el mundo, utilizando
una mezcla de helio y neón. Resulta interesante recordar que cuando Mainman
intentó publicar sus resultados sobre el láser de rubí en la prestigiada revista
científica Physical Review Letters, su artículo fue rechazado, pues de acuerdo a
los editores de la revista se trataba "sólo de un láser más".

Desde entonces la carrera por desarrollar nuevos láseres y estudiar nuevas
aplicaciones para éstos ha continuado sin cesar, debido a que la curiosidad por
entender y utilizar el que nos rodea es propia de todo ser humano. Lo más
probable es que dicha carrera nunca se detenga.

La breve "reseña histórica" incluida al final de este libro muestra
cronológicamente algunas de las más importantes contribuciones realizadas en
esta carrera.

III. SISTEMAS LÁSER ESPECÍFICOS

EN ESTE capítulo presentaremos el detalle de operación de algunos de los más
importantes sistemas láser. Aunque en los dos capítulos anteriores se ha
supuesto que en la cavidad amplificadora tenemos átomos en los cuales ocurren
los procesos de absorción y emisión, esto no es esencial. Los procesos anteriores
pueden también ocurrir en otro tipo de sistemas microscópicos, como por
ejemplo las moléculas, los iones atómicos o incluso los electrones libres.

En general, cualquier sistema microscópico en el cual los procesos de absorción
y emisión puedan ocurrir será llamado centro activo y el medio macroscópico
que éstos forman se llama medio activo. Este último puede ser por ejemplo una
mezcla gaseosa, un cristal, un semiconductor y varios otros.

A pesar de las grandes diferencias que existen en la extensa variedad de láseres
actuales, se puede lograr una clasificación general de éstos tomando como
parámetro el tipo de medio activo y el tipo de sistema de bombeo que utilizan.
El cuadro III.1 muestra la agrupación bajo este criterio de los láseres más
comunes.

De esta forma se distingue un láser de rubí de un láser molecular de bióxido de
carbono, porque en el primero el medio activo es un cristal sólido que es
bombeado ópticamente, mientras que en el segundo el medio activo es una
mezcla gaseosa bombeada por una descarga eléctrica.

En general, cuando es posible, la presentación de cada láser aquí tratado abarca:
a) la esquematización de los niveles de energía de los centros activos en los
cuales tiene lugar la emisión láser, b) la explicación del efecto que el bombeo
particular tiene sobre el medio activo, c) un resumen de las dificultades que
presenta el funcionamiento del láser, y d) la forma en que éstas son
solucionadas en la práctica. Finalmente, se incluye una sección donde se
mencionan algunas de las aplicaciones más importantes actuales o potenciales
para cada tipo de láser.

EL LÁSER DE RUBÍ

Históricamente éste fue el primer láser que funcionó en el mundo. Fue
construido por Theodore Maiman en 1960, quien usó como medio activo un
cristal de rubí sintético. El rubí es una piedra preciosa formada por cristales de
óxido de aluminio Al2O3, que contiene una pequeña concentración de alrededor
de 0.05% de impurezas de óxido de cromo Cr2O3 (el óxido de aluminio puro,
Al2O3, se llama zafiro). La presencia del óxido de cromo hace que el
transparente cristal puro de óxido de aluminio se torne rosado y llegue a ser
hasta rojizo si la concentración de óxido de cromo aumenta. La forma
geométrica típica que adopta el rubí usado en un láser es la de unas barras
cilíndricas de 1 a 15 mm de radio y algunos centímetros de largo.

Características espectrales del láser del rubí

Los centros activos en el rubí son los iones de cromo, Cr+++, que se presentan
como impurezas en el cristal de Al2O3. Los niveles energéticos del ion Cr+++,
fundamentales para el funcionamiento del láser de rubí, se muestran en la
figura III.1. Puede notarse la presencia de dos bandas de absorción cuya
notación espectroscópica es 4F1 y 4F2. Estas bandas pueden absorber muy
eficientemente fotones de longitud de onda de 0.42 mm y 0.55 mm (la relación
entre la longitud de onda l y la frecuencia v es l = c/v, donde c es la velocidad de
la luz; c = 3 x 10 10 cm/seg). La vida media de los iones excitados en estas dos
bandas es muy breve, del orden de nanosegundos (1 nanosegundo 1 x 10 -9
segundos). Transcurrido este tiempo, dichos iones decaen de manera
espontánea a un nivel energéticamente inferior cuya notación espectroscópica
es 2E. Este último nivel tiene una vida media bastante larga (del orden de
milisegundos; 1 milisegundo = 1 x 10-3 segundos) y debido a esto se conoce como
nivel "metaestable". Este último nivel, de hecho, está formado por dos
subniveles cuya notación espectroscópica es 2 y .

Cuadro III.1.

Cuando un ion de cromo sufre una transición de los subniveles 2 y al nivel
base denotado por 4A2, se emiten fotones con longitudes de onda de 0.6929 mm
y 0.6943 mm.

Funcionamiento de un láser de rubí

Si un ion de cromo se encuentra en cualquiera de los estados 4F2 o 4F1
experimenta una transición rápida hacia los subniveles 2 o (véase la figura
III.1). Si lo hace hacia el subnivel 2 podrá pasar al estado base 4A2 emitiendo
un fotón a 0.6228 mm, mientras que silo hace hacia el subnivel pasará al
estado base 4A2 emitiendo un fotón a 0.6943 mm de longitud de onda. Dado
que, por razones estadísticas, es más probable encontrar al ion de cromo en el

estado que en el estado 2 , el láser de rubí funciona usualmente a 0.6943
mm.

Figura III.1.

Para el estudio teórico de estos láseres es habitual considerar solamente tres
niveles energéticos. En este caso el estado base 4A2 es interpretado como el
primer nivel denotado por |1>, los niveles 4F2 y 4F1 como un solo tercer nivel
denotado por |3> y los subniveles y 2 como un único segundo nivel
energético denotado por |2>.

La excitación del rubí se realiza mediante la energía óptica proporcionada por
lámparas flash conectadas a un banco de capacitores. Esto se muestra en la
figura III.2. Una de las grandes desventajas de los láseres bombeados
ópticamente (incluido, claro está, el láser de rubí), es su baja eficiencia, que por
lo general es menor del 0.1%. Otro inconveniente del láser de rubí consiste en la
dificultad del crecimiento de los cristales sintéticos de rubí. Ello ha ocasionado
que en la actualidad se prefiera como medio activo el uso de vidrios de fácil
fabricación (como por ejemplo, vidrios con impurezas de neodimio) y no de
cristales como el rubí.

Figura III.2.

ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE RUBÍ

Este láser ha sido utilizado con éxito en aplicaciones industriales, militares,
médicas y científicas. No obstante, hay que mencionar que debido a lo costoso y
complicado de fabricación de las barras sintéticas de rubí, desde hace algunos
años este tipo de láser ha sido desplazado por láseres similares en concepción y
diseño que utilizan como centros activos iones de neodimio. La diferencia básica
entre ambos láseres está en la longitud de onda de emisión: en el láser de rubí es
de 0.6943 mm y en el de neodimio de 1.064 mm. Por lo tanto, prácticamente en
todas las aplicaciones que a continuación se describen debemos tener en mente
que se puede usar indistintamente un láser de rubí o uno de neodimio.

Entre sus aplicaciones industriales destaca su uso en la microperforación, así
como en la producción de componentes electrónicos de precisión, como por
ejemplo resistencias, en las cuales es necesario volatilizar muy pequeñas
cantidades de material para fabricar resistencias de muy alta precisión. Otra
importante aplicación de estos láseres se encuentra en el mercado de productos
de venta con logotipos comerciales, la cual se muestra esquemáticamente en la
figura III.3 (a).

Figura III.3 (a)

En el campo de la industria militar, estos láseres han sido utilizados como
"marcadores de blanco". Con un láser de baja potencia de este tipo se apunta
hacia el objetivo que se desea destruir; en seguida un misil o cohete con un
sensor adecuado, diseñado para identificar el lugar en donde el láser está siendo
apuntado se dirige a dicho lugar y logra así la destrucción del objetivo. Esto se
muestra esquemáticamente en la figura III.3 (b).

Figura III.3. (b)

Entre las aplicaciones médicas se puede mencionar su uso en el tratamiento de
problemas dermatológicos y tumores cancerosos, y su uso como cauterizador o
bisturí láser. Ya que la radiación producida por este láser puede propagarse a
través de fibras ópticas, es posible realizar en forma simple, segura y sin muchas

molestias para el paciente, intervenciones en el estómago para el tratamiento de
úlceras, o en las venas para destruir obstrucciones que podrían causar serios
problemas circulatorios. En ambos casos dichas operaciones pueden realizarse
en cuestión de minutos, y no requieren hospitalización ni cirugía mayor.

Las aplicaciones científicas de estos láseres son muy variadas. Difícilmente un
solo libro dedicado tan sólo a este tema sería suficiente para mencionarlas.
Comentaremos aquí una de las aplicaciones actuales más espectaculares y
prometedoras de este tipo de láseres. La idea principal consiste en obtener
energía por medio de microexplosiones termonucleares de fusión que puedan
ser utilizables para fines civiles. Así como existen bombas atómicas de fisión que
funcionan utilizando átomos pesados de uranio o plutonio (como las que
desgraciadamente fueron detonadas en Hiroshima y Nagasaki), también existen
bombas de fusión (mucho más poderosas en capacidad destructiva que las
anteriores) que funcionan utilizando átomos ligeros como el hidrógeno o
isótopos del hidrógeno (la llamada "Bomba H").

Un reactor nuclear es un dispositivo que nos permite utilizar reacciones
nucleares de fisión con átomos pesados para producir energía eléctrica con fines
pacíficos. Sin embargo, debido a que las reacciones nucleares de fusión liberan
mucha más energía que las de fisión y a que las reservas mundiales de
combustible para producir reacciones de fusión son mucho mayores que las
reservas conocidas para producir reacciones de fisión, existe en el mundo un
intenso esfuerzo científico por producir un nuevo tipo de reactores nucleares
para producir electricidad con fines pacíficos, que funcionen haciendo uso de
reacciones nucleares de fusión y no de fisión como los actuales. Una de las
alternativas que actualmente está en investigación para la construcción de este
nuevo tipo de reactores nucleares de fusión consiste en utilizar intensos pulsos
láser, localizados en microesferas (de 0.1 a 1 mm de diámetro) que contienen el
combustible nuclear (átomos de hidrógeno y algunos de sus isótopos como el
deuterio y tritio), como se muestra en la figura III.3 (c). Debido a la intensa
radiación láser incidente, la superficie de la microesfera se volatiliza casi
instantáneamente, produciendo un gas de muy alta temperatura —llamado
plasma—, en expansión alrededor de la esfera, como se muestra en la figura
III.3 (d). Como reacción a la expansión de dicho plasma, el interior de la esfera
se comprime (sufre una implosión) y alcanza temperaturas y densidades
similares a las que ocurren en las estrellas.

De esta forma el combustible nuclear reacciona fusionándose y liberando
energía que podría ser utilizada para generar electricidad.

Figura III.3 (c)

Figura III.3 (d)

LÁSER DE HELIO-NEÓN

El láser de helio-neón fue el primer láser de gas que se construyó. Actualmente
sigue siendo muy útil y se emplea con mucha frecuencia. Los centros activos de
este láser son los átomos de neón, pero la excitación de éstos se realiza a través
de los átomos de helio. Una mezcla típica de He-Ne para estos láseres contiene
siete partes de helio por una parte de neón.

Características espectrales del helio-neón

La figura III.4 muestra el diagrama de niveles de energía para el sistema He-Ne.
Ahí se exponen las tres transiciones láser más importantes, las cuales ocurren a
3.39 mm, 1.15 mm y 0.6328 mm. Puede notarse que los niveles del helio,
espectroscópicamente denotados como 21S y 23S, coinciden con los niveles 3s y
2s del neón. Como veremos en seguida, este hecho es fundamental para la
excitación de los átomos de neón. En este láser los centros activos son los
átomos de neón y la inversión de población se logra entre los niveles 3s con 3p y
2p, así como entre 2s y 2p.

Nótese que el nivel energético inferior de la transición láser no es el estado base
del átomo de neón, por lo tanto, es necesario pasar de la transición inferior al
estado base.

Figura III.4.

Funcionamiento del láser de helio-neón

El bombeo del láser de He-Ne se realiza por medio de las colisiones que realizan
los electrones de una descarga eléctrica, principalmente con los átomos de helio.
Como resultado de estas colisiones, los átomos de helio son excitados a los
niveles 21S y 23S (véase la figura III.4).

La excitación de los átomos de neón se logra debido a colisiones de éstos con
átomos excitados de helio. Como resultado de dichas colisiones, los átomos de
helio pasan a su estado base y los átomos de neón pasan del estado base a los
estados 3s y 2s, creando una inversión de población entre estos niveles y los
niveles 3p y 2p. Entre estos niveles energéticos puede ocurrir la oscilación láser.
A partir de los niveles 3p y 2p, los átomos de neón decaen espontáneamente al
nivel inferior 1s, de. donde pasan al estado base debido a colisiones con otros
átomos o con las paredes del tubo láser. La figura III.5 muestra la estructura
básica de un láser de He-Ne. Las ventanas de Brewster instaladas en los
extremos del tubo consisten en. láminas de vidrio colocadas en un ángulo
específico (llamado ángulo de Brewster) para disminuir al máximo reflexiones
de luz no deseada.

Figura III.5.

Generalmente estos láseres operan a una longitud de onda de 0.6328 mm, y las
potencias típicas de salida son de 1 a 50 mW de potencia continua.

ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE HE-NE

Este láser es sin duda alguna uno de los más ampliamente utilizados tanto en
investigación básica como para fines didácticos o industriales que no requieran
altas potencias luminosas.

Sus principales aplicaciones se presentan en el campo de la metrología, la
holografía. y la interferometría holográfica, por ejemplo, en la realización de
pruebas mecánicas no destructivas para verificar el estado de fatiga de tanques
de alta presión, estructuras mecánicas y llantas de avión. De este modo,
utilizando una simple prueba óptica se puede saber la resistencia y confiabilidad
que un elemento mecánico puede tener. En la industria naval y aeroespacial,
entre algunas otras, este tipo de pruebas introducen un factor de seguridad
nunca antes imaginado.

Los láseres de He-Ne han sido también utilizados con éxito en algunas
aplicaciones médicas; en dermatología para el tratamiento de manchas en la
piel, o como auxiliares para estimular la regeneración de tejido en cicatrices.

Dentro de sus muy amplias aplicaciones científicas, basta mencionar que el uso
de este tipo de láseres es necesario en la alineación de cualquier experimento o
sistema óptico de precisión. La figura III.6, por ejemplo, muestra el montaje
típico de un interferómetro de Michelson utilizado para la medición de
microdesplazamientos.

Figura III.6.

EL LÁSER DE ARGÓN IONIZADO

Las transiciones radiativas entre niveles altamente excitados de gases nobles se
conocen desde hace largo tiempo, y la oscilación láser en este medio activo data
desde la década de los sesenta. Entre estos láseres, el de argón ionizado es el que
más se utiliza, debido a sus intensas líneas de emisión en la región azul-verde
del espectro electromagnético y a la relativa alta potencia continua que se puede
obtener de él.

Características espectrales del argón ionizado

La figura III.7 muestra los niveles energéticos que contribuyen a lograr la
emisión láser en el argón ionizado.

Figura III.7.

El bombeo, necesario tanto para ionizar el argón como para lograr la población
de los niveles energéticos superiores de éste, se realiza por medio de colisiones
múltiples entre electrones producidos por una descarga eléctrica con iones y
átomos activos.

El nivel superior de la transición láser corresponde al nivel
espectroscópicamente denotado por 4p, que es poblado en forma colisional,
siguiendo los procesos:

3p ® 4d ® 4p

o también

3p ® 4p,

el primero de ellos llamado "en cascada" y el segundo "directo". No obstante, la
población del nivel superior de la transición láser puede también producirse
debido a transiciones de niveles energéticamente superiores al 3p hacia el nivel
4p. El nivel inferior de la transición láser es el 4s.

El láser de argón tiene varias líneas de emisión, debido a que los "niveles" 4p y
4s, de hecho, están compuestos por 15 y 8 niveles espectrales respectivamente.
Sin embargo, algunas transiciones son más intensas que otras: dos de las más

importantes corresponden a radiación de 0.488 mm y 0.515 mm de longitud de
onda.

Funcionamiento del láser de argón ionizado

Como hemos visto, en este láser el bombeo se realiza por una descarga eléctrica
cuya corriente típica es entre 15 y 50 amperes, que al pasar por el tubo de
descarga puede producir densidades de corriente del orden de 1 000 amperes/
cm².

Para evitar que los electrones de excitación pierdan energía al colisionar con las
paredes del tubo de descarga se utiliza una bobina que produce un campo
magnético para limitar el movimiento de los electrones en la dirección
longitudinal del tubo. El esquema típico de un láser de argón ionizado se
muestra en la figura III.8 (a).

Figura III.8. (a)

Debido a la alta corriente, el movimiento de los iones hacia el cátodo y de los
electrones hacia el ánodo producirá una diferencia en la distribución de iones y
de presión en el tubo, la cual puede interrumpir la oscilación del láser. Para
solucionar este problema, una conexión de retorno para el gas se coloca entre el
cátodo y el ánodo cuidando que la trayectoria de la columna de descarga en el
tubo para evitar que la descarga eléctrica se realice en la conexión de retorno.
(Véase la figura III.8 (a).)

Para poder seleccionar una sola longitud de onda de oscilación en el láser,
dentro de la cavidad óptica se introduce un "elemento dispersor", cómo por
ejemplo un prisma. De este modo sólo retornará a lo largo del eje óptico del
láser radiación de una sola longitud de onda. Esto se muestra
esquemáticamente en la figura III.8 (a).

ALGUNAS APLICACIONES

DEL LÁSER DE ARGÓN IONIZADO

Dado que estos láseres pueden proporcionar potencias continuas de hasta 100
watts y también ser operados en forma pulsada, se les ha encontrado diversas
aplicaciones médicas, técnicas y científicas.

Su uso en fotoimpresión y litografía está muy difundido, así como en el mercado
de logotipos comerciales, como se muestra esquemáticamente en la figura III.3
(a).

Estos láseres también han sido extensamente utilizados en el estudio de la
cinética de reacciones químicas y en la excitación selectiva de éstas. Hay algunas
reacciones químicas que sólo se producen en presencia de radiación láser o cuya
rapidez puede incrementarse notablemente cuando los reactantes son
irradiados con luz láser de longitud de onda apropiada. En el primer caso
podemos obtener sustancias que de otro modo sería difícil obtener y en el
segundo caso se tiene la posibilidad de incrementar la productividad de algunas
industrias químicas.

Otro importante campo de aplicación de estos láseres está en el área médica. En
particular destacan sus aplicaciones en oftalmología para la fotocoagulación y
"soldadura" de pequeñas áreas. El ojo es transparente a la luz entre
aproximadamente 0.38 y 1.4 mm. A menores longitudes de onda el cristalino y
la córnea absorben la radiación y a mayores longitudes de onda son las
moléculas de agua presentes en el ojo las que absorben la luz. Por medio de
radiación láser es posible en la actualidad tratar casos de desprendimiento de
retina. Como se muestra en la figura III.8 (b), el haz láser es focalizado en la
retina por el propio cristalino del paciente.

Figura III.8. (b)

Finalmente, cabe mencionar que además de las aplicaciones anteriores, este tipo
de láser es ampliamente utilizado (en algunos casos en forma bastante peligrosa
e irresponsable) en "discotecas" y en laser-shows.

LÁSERES DE BIÓXIDO DE CARBONO

El láser de bióxido de carbono CO 2 es el ejemplo más importante de los láseres
moleculares. El medio activo en este láser es una mezcla de bióxido de carbono
(CO2), nitrógeno (N2) y helio (He), aunque las transiciones láser se llevan a cabo
en los niveles energéticos del CO2.

Como en seguida veremos, el N2 y el He son importantes para los procesos de
excitación y desexcitación de la molécula de CO2.

Características espectrales del CO 2

Las transiciones energéticas en una molécula ocurren debido a los cambios que
ésta realiza en la energía almacenada en forma vibracional o rotacional.

En particular la molécula de CO2 presenta tres modos diferentes de oscilación
vibracional que son: oscilación simétrica, oscilación de flexión y oscilación
antisimétrica. Estos se muestran en la figura III.9. Como hemos visto
anteriormente, la energía de un oscilador existe sólo en forma cuantizada y por
tanto la energía de la molécula de CO2 puede representarse por una tríada. de

números (i, j, k), en donde cada número representa la cantidad de energía
asociada a cada modo.

Además de estos estados vibracionales, también son posibles los estados
asociados a los movimientos rotacionales de la molécula alrededor de su centro
de masa. Sin embargo, las energías asociadas a estos últimos son generalmente
más pequeñas que las vibracionales.

La radiación de emisión asociada con la diferencia de energía entre transiciones
energéticas electrónicas se encuentra usualmente en la región visible o
ultravioleta del espectro, mientras que las transiciones vibracionales y
rotacionales moleculares están en el infrarrojo cercano y lejano. Por esta razón
la mayoría de los láseres moleculares trabajan en el infrarrojo.

Figura III.9.

La figura III.10 muestra los niveles energéticos de la molécula del CO2 y del N2.

Figura III.10

En el láser de CO2, las moléculas son excitadas del estado base al estado de
mayor energía denotado como (001). Con una excitación adecuada se puede
producir la inversión de población entre él estado (001) y los estados (100) y
(020). La línea más intensa del láser de CO 2 está localizada en l0.6 mm en el
infrarrojo y es el producto de una transición entre los niveles (001) y (100). Una
línea más débil a 9.6 mm compite con la línea de 10.6 mm, y se debe a una
transición entre los niveles (001) y (020).

Para excitar a la molécula de CO2 del estado base (000) al estado excitado (001),
se pueden usar eficientemente dos procesos, a saber:

a) Colisión de electrones. Consiste básicamente en la transferencia de energía
entre electrones energéticos (denotados por e*) y moléculas de CO2 en su estado
base (el estado (000)) para producir electrones con poca energía (denotados
como e) y moléculas de CO2 en su estado excitado (el estado (001)). De esta
manera, los electrones transfieren por colisión su energía a las moléculas de
CO2.

Esta reacción se puede escribir como:

CO2 (000) + e* ® e + CO2 (001)

b)Transferencia de energía resonante de la molécula de N 2. Este proceso
consiste en la transferencia de energía que moléculas de N2 previamente
excitadas por colisión de electrones realizan con moléculas de CO 2. Se trata de
un proceso muy eficiente, ya que, como podemos ver en la figura III.10, los
niveles energéticos de la molécula excitada de CO2 (en el nivel (001)) y los de la

molécula excitada de N2* casi coinciden. Por ello, decimos que es un proceso
"resonante". Esta reacción se escribe como:

CO2(000) + N2* ® CO2(001) + N2

Una vez que la transición láser entre los niveles (001) y (100) o (020) ha
ocurrido, la molécula de CO2 pasa al estado (010) debido a colisiones con
moléculas no excitadas de CO2. Finalmente la molécula de CO2 pasa del estado
(010) al estado base (000) debido a colisiones con los átomos de helio
introducidos.

En conclusión, podemos ver que la excitación de la molécula de CO2 es lograda
eficientemente debido a la presencia del N2, mientras que la desexcitación de la
molécula de CO2 se logra debido a la presencia del He.

Funcionamiento de un láser de CO 2

Aunque todos los láseres de CO2 funcionan debido a los mismos principios, es
conveniente analizar por separado los diferentes tipos de láseres de CO 2, los
cuales pueden ser clasificados por la manera en que se hace circular la mezcla
gaseosa y por los métodos de producir la descarga eléctrica. En esta sección se
describirán los láseres de CO2 de flujo axial y de flujo y excitación transversal,
dejando para más adelante el láser dinámico de CO2, que involucra un sistema
de bombeo diferente al de la descarga eléctrica.

a) Láser de CO2 de flujo axial. Estos láseres, también conocidos como "láseres
longitudinales de CO2", constan básicamente de un tubo enfriado por medio de
agua (o algún otro refrigerante) en cuyos extremos se colocan los espejos del
resonador. La mezcla de gas se hace fluir por el tubo al mismo tiempo este se
excita eléctricamente utilizando dos electrodos. Un esquema típico de estos
láseres se muestra en la figura III.11. La simplicidad de estos aparatos y la
facilidad con que pueden construirse los hacen muy atractivos para aplicaciones
que requieren potencias bajas y medianas (menores de 500 watts continuos.)

Una mezcla de gas típica de CO2: N2: He está en la relación 0.8:1.0: 7.2. Éstas
proporciones son hasta cierto punto aproximadas, ya que las razones que
proporcionan la salida máxima se encuentran de manera empírica, variando las
proporciones de la relación de gas durante la operación.

La eficiencia de un láser de CO2 puede aproximarse al 25%; esto los sitúa entre
los láseres más eficientes.

b) Láser de flujo y excitación transversal de CO2. Para los láseres de flujo axial
existe un límite en la potencia máxima que pueden proporcionar. Esto se debe a
que gran parte de la potencia eléctrica que consumen es disipada en forma de
calor. En estos láseres el calor se elimina por difusión del centro del tubo hacia
las paredes, las cuales son enfriadas. (Véase la figura III.11.)

Figura III.11.

Una forma más eficiente de realizar el enfriamiento consiste en hacer que el gas
fluya perpendicularmente a la descarga. (Véase la figura III.12.)

Figura III.12.

Si el flujo es lo bastante rápido, el calor se elimina por convección más que por
difusión, y la excitación es realizada por una descarga perpendicular al eje del
resonador. El flujo de gas y de corriente eléctrica de descarga puede aumentarse
considerablemente (en relación con un láser de flujo axial) y por tanto la
potencia de salida también aumenta. Potencias continuas de 3 kW y aun
mayores son fácilmente alcanzables.

Debido a que estos láseres operan a presiones de gas más elevadas que las de los
láseres de excitación longitudinal, tendremos una mayor potencia de salida

debido al incremento de la cantidad de centros activos por unidad de volumen
en la región de excitación.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES DE CO2

Las altas potencias proporcionadas por estos láseres han difundido su
aplicación a varios procesos de manufactura y se ha logrado hacer eficiente la
producción bajando al mismo tiempo los costos.

Algunas de las principales aplicaciones de los láseres de CO 2 están en la
industria metal-mecánica, plástica y textil, entre muchas otras. Son usados en el
endurecimiento de metales así como en corte, soldadura y perforación. El
cuadro III.2 ilustra la aplicación de este tipo de láseres en el corte de diversos
materiales. En la mayoría de estas aplicaciones el uso del láser está sincronizado
con elementos automáticos o computarizados tales como robots. De esta forma
el corte de complicados diseños en diversos materiales puede realizarse en
forma rápida y precisa. Hoy en día son ya: innumerables las industrias que
utilizan robots-láser en sus líneas de producción, como la industria electrónica y
la automotriz.

Cuadro III.2.

Además de estas aplicaciones industriales, destacan las aplicaciones médicas del
láser de CO2. Esto es debido a que la radiación láser emitida de 10.6 mm es
fuertemente absorbida por las moléculas de agua. Dado que el cuerpo humano
está compuesto en más del 80% por estas moléculas, al hacer incidir dicha
radiación en el tejido humano ésta es rápidamente absorbida. Al focalizar esta
radiación en un tejido se produce una fina quemadura, cuya profundidad (para
un sistema de focalización dado) puede controlarse variando la potencia del
láser, lo cual constituye el principio de operación del bisturí láser. Las
aplicaciones de este instrumento en cirugía general están ampliamente
difundidas en la actualidad. Una importante ventaja que tiene sobre los
bisturíes convencionales radica en que con el láser al mismo tiempo que se corta
se está cauterizando; de este modo, es posible realizar complicadas
intervenciones quirúrgicas sin gran pérdida de sangre y con mayor rapidez.

Aparte de las aplicaciones quirúrgicas del láser de CO2 destacan sus aplicaciones
en dermatología, ginecología, proctología y, recientemente, odontología.

LÁSER DE GAS DINÁMICO DE CO2

La diferencia fundamental entre un láser de gas dinámico y un láser
convencional de CO2 radica en el método de bombeo empleado. En el láser de
gas dinámico la radiación láser es producida al enfriar rápidamente una mezcla
de gas precalentado que fluye a lo largo de una tobera hasta la cavidad del
resonador.

Por las altas potencias que es capaz de proporcionar se ha convertido en una
importante alternativa para ciertas aplicaciones industriales.

Funcionamiento de un láser de gas dinámico de CO 2

Las transiciones energéticas vibracionales de la molécula de CO 2 que son
utilizadas para la emisión en el láser de gas dinámico de CO2 son las mismas que
se usan en el láser convencional de CO2 y que fueron descritas en la sección
anterior.

Un láser dinámico de CO2 utiliza mezclas gaseosas de CO2: N2: H2O en una
relación típica de 0.8:9: 0.2 respectivamente. Un requisito esencial de estos
láseres es que el tiempo de paso de la mezcla gaseosa a través de la tobera debe
ser menor que el tiempo de vida del CO2 y del N2 en sus estados excitados.

La figura III.13 muestra esquemáticamente el diagrama de un láser de gas
dinámico de CO2.

Figura III.13.

La elevada temperatura de la mezcla gaseosa necesaria para obtener la inversión
de población se logra mediante combustión de materiales comunes como
acetileno, etileno, etc., o calentando directamente la mezcla gaseosa mediante
un chispazo producido por una bujía o un arco. Además del calentamiento
causado por la rápida compresión a que es sometido el gas antes de entrar a la
tobera.

Con sistemas de esta clase se ha logrado la emisión láser tanto en el modo
continuo como en el pulsado.

La mezcla gaseosa es calentada a temperaturas de alrededor de 1 800° C y
sometida a altas presiones (alrededor de 25 atmósferas). El paso de la mezcla a
través de la tobera se realiza a velocidades supersónicas de 1 200 a 1 500 m/ seg
y la expansión causada en ésta reduce la temperatura de la mezcla a valores del
orden de 550° C y presiones de 0.1 atmósferas.

La eficiencia de estos láseres es baja, por lo general no mayor del 1 al 3%, debido
a varios problemas. Uno de ellos consiste en que gran parte de la energía total
de la mezcla gaseosa es convertida en energía cinética durante la expansión en
la tobera; asimismo el paso de la mezcla gaseosa a lo largo de la tobera es tan
rápido que una elevada cantidad de moléculas de N2 no tienen el tiempo de
transferir su energía a las moléculas de CO2. Además, algunas moléculas de CO2
tampoco tienen tiempo de desexcitarse. La solución a estos problemas está
estrechamente relacionada con el diseño mecánico-aerodinámico de la tobera
de expansión del láser.

No obstante su baja eficiencia este láser permite extraer grandes cantidades de
energía láser continua debido al elevado flujo de centros activos a través del
resonador.

Láseres de este tipo de 100 kW continuos, o aún más, han llegado a construirse.

En forma análoga al láser de gas dinámico de CO2 han sido construidos esta
clase de láseres, utilizando otros tipos de centros activos, como las moléculas de
N2O o de CS2.


DEL LÁSER DE GAS DINÁMICO

En virtud de las altas potencias que se pueden alcanzar con estos láseres, sus
aplicaciones son importantes y variadas, aunque limitadas a campos en los
cuales se requieren muy altas potencias láser. Entre éstas destacan aplicaciones
en la industria metal-mecánica para soldadura, corte y tratamiento de
materiales. Por ejemplo, en la industria naval y aeroespacial es utilizado para el
corte de placas metálicas con alta precisión, en donde la manipulación y control
del láser se realiza por medio de robots y computadoras. Debido a su alta
potencia, las aplicaciones militares de estos láseres también han sido objeto de
estudio. Destruir objetivos militares en movimiento en tierra o aire ha sido ya
exitosamente realizado.

LÁSER DE SOLUCIONES LÍQUIDAS ORGÁNICAS

El medio activo en este tipo de láseres está compuesto por líquidos en los que se
han disuelto compuestos orgánicos, entendidos estos últimos cómo los
hidrocarburos y sus derivados.

Estos láseres son bombeados ópticamente y como en seguida veremos, una de
sus más importantes características radica en que pueden emitir radiación láser
en anchas bandas de longitud de onda, es decir que son "sintonizables".

Características espectrales

Las moléculas orgánicas utilizadas como centros activos para este tipo de láseres
se comportan básicamente como sistemas de tres niveles de energía, tal como se
muestra en la figura III.14.

Figura III.14.

De hecho, cada "nivel" corresponde a bandas producidas por la energía
vibracional de la molécula.

El nivel superior de la transición láser conocido como S1 se puebla al excitar
ópticamente las moléculas de su estado base G al estado S1, por medio de un
láser o una lámpara flash.

Por desgracia, el nivel S1 tiene una vida media muy pequeña y las moléculas que
llegan a dicho nivel se desexcitan muy rápido. Es por tanto necesario realizar
una gran cantidad de bombeo para mantener la inversión de población.

Existe también otro nivel energético que se conoce como T1 (véase la figura
III.14), pero este nivel no contribuye a la acción láser. Este nivel tiene una vida
media muy larga y por tanto las moléculas que llegan allí no regresan al estado
base para nuevamente ser excitadas al nivel S1 y así cerrar el circuito de
excitación molecular y emisión láser. De hecho, cuando una gran cantidad de
moléculas llegan al nivel T1 el láser deja de oscilar.

Funcionamiento del láser líquido orgánico

Una forma de evitar los dañinos efectos causados por la presencia del nivel T1 es
bombeando el láser con un pulso óptico muy corto; de este modo el láser oscila
por un tiempo muy breve antes de que las moléculas sean atrapadas en el nivel
T1.

Al compuesto líquido orgánico se le pueden añadir algunos "aditivos" que tienen
como función desexcitar rápidamente las moléculas que llegaron al nivel T1.
Otra Solución a este problema es hacer fluir el líquido orgánico a través del
láser, de este modo el medio activo se está renovando constantemente, y
permite la operación continua de este tipo de láseres.

La figura III.15 muestra el esquema típico de un láser de líquido orgánico.

Figura III.15.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES

DE LÍQUIDOS ORGÁNICOS

En la actualidad hay mas de 200 líquidos orgánicos que pueden ser usados
como medio activo para este tipo de láser. Se pueden obtener longitudes de
onda de emisión desde el ultravioleta hasta el infrarrojo, y realizarse varias
aplicaciones científicas en espectroscopía y excitación o absorción selectiva,
entre muchas otras. Asimismo su utilización en el problema de la separación
isotópica ha sido objeto de amplia investigación, principalmente al desarrollo de
los programas nucleares de varios países. El Uranio natural U 238 contiene
aproximadamente el 0.7% del isótopo mas ligero U 235, que es requerido por la
industria nuclear. La idea básica para lograr la separación por medio de un láser
de dichos isótopos se muestra en la figura III.16. Debido a la diferencia de masa
entre los átomos U238 y U235 los niveles energéticos de sus electrones son
también ligeramente diferentes, por lo tanto si utilizamos apropiado es posible
ionizar tan solo los átomos de U235 dejando neutros a los átomos de U 238 .
Después de un conjunto de campos magnéticos separa a los átomos ionizados de
los neutros.

Figura III.16.

LÁSERES DE SEMICONDUCTORES

Los láseres de semiconductores son los láseres más eficientes, baratos y
pequeños que es posible obtener en la actualidad. Desde su invención en 1962 se
han mantenido como líderes en muchas aplicaciones científico-tecnológicas y su
continua producción masiva nos da un inicio de que esta situación se prolongará
por mucho tiempo.

Dispositivos Semiconductores

Hemos visto en el primer capítulo que podemos considerar a los átomos como
pequeños sistemas solares con electrones girando en órbitas específicas
alrededor de un núcleo con carga positiva. Los electrones localizados en la
última órbita son llamados electrones de valencia y no son retenidos tan
firmemente como los que se encuentran en las órbitas interiores. Cuando varios
átomos se combinan para formar una molécula o una estructura cristalina los
electrones de valencia son intercambiados libremente, ligando con esto a los
átomos.

Elementos semiconductores típicos son el silicio y germanio. Un material
semiconductor como el silicio en su forma cristalina tiene sus cuatro electrones
de valencia entrelazadas con los átomos adyacentes.

La figura III.17 es una representación bidimensional de la estructura cristalina
del silicio, en ella se muestran sus electrones de valencia y sus núcleos. A muy
bajas temperaturas el silicio se comporta como un aislador, ya que no hay
electrones libres que puedan conducir corriente eléctrica. Sin embargo, a
temperatura ambiente, por la agitación térmica, algunos electrones serán
separados de su posición dentro de la red cristalina, quedando libres y dejando
en su lugar un "hueco" con carga positiva. Si a través del cristal se aplica un
campo eléctrico circulará una pequeña corriente eléctrica debido al movimiento
de electrones libres y de huecos.

Figura III.17.

Todos los materiales existentes pueden clasificarse en las siguientes categorías:
conductores, aislantes o semiconductores. Los primeros son materiales que
conducen con facilidad una corriente eléctrica a través de ellos. Los segundos

difícilmente conducen corrientes eléctricas y los últimos están en una situación
intermedia.

Un buen conductor como la plata tiene una conductividad de 6 x 10 7 mohs/
metro, mientras que un buen aislante como el cuarzo fundido tiene una
conductividad de 2 x 10-17 mohs/ metro. Es decir que hay 24 órdenes de
magnitud de diferencia en su conductividad. Un semiconductor tiene una
conductividad típica de 7 a 14 órdenes de magnitud menor que un buen
conductor. Ejemplos de materiales semiconductores son el germanio (Ge), el
silicio (Si) y algunos compuestos como el arsenuro de galio (GaAs) y el sulfuro
de plomo (PbS).

Es posible aumentar en forma controlada la conductividad de un
semiconductor. Para realizar esto, durante la formación del semiconductor puro
se introduce una pequeña cantidad de átomos "contaminantes" con tres o con
cinco electrones de valencia en lugar de sólo cuatro. La introducción de átomos
contaminantes con tres electrones de valencia como por ejemplo el bario (Ba), el
galio (Ga) o el indio (In), da lugar a una estructura cristalina imperfecta en la
cual han quedado "huecos positivos" que aumentan la conductividad del
material. Este tipo de materiales se conocen como semiconductores tipo P y su
representación bidimensional se muestra en la figura III.18. De manera similar,
la introducción de átomos contaminantes con cinco electrones de valencia,
como por ejemplo el fósforo (P), el arsénico (As), el bismuto (B) o el antimonio
(Sb), da origen a una estructura cristalina imperfecta en la cual han quedado
electrones en exceso qué incrementan la conductividad del material. Estos
materiales contaminados con átomos con cinco electrones de valencia son
llamados semiconductores tipo N. Su representación bidimensional se muestra
en la figura III.19.

Figura III.18.

Figura III.19.

Diodos y láseres semiconductores

Cuando un trozo de material semiconductor tipo P y uno tipo N se unen
tenemos una "unión P-N que es también conocida como diodo.

Si en este diodo colocamos una batería, conectando el polo positivo con el
material tipo N y el polo negativo con el material tipo P, el resultado es que los
huecos son atraídos por el potencial negativo de la batería y el potencial positivo
de la batería atrae a los electrones libres. En este caso no puede haber
circulación de corriente eléctrica a través del diodo y décimos que está
polarizado en sentido inverso como se muestra en la figura III.20. Por el
contrario, si conectamos una batería con el polo positivo al material tipo P y el
negativo al material tipo N, los huecos positivos son repelidos por el potencial
positivo de la batería y dirigidos hacia la unión de los materiales P y N. Por otra
parte, los electrones libres de la región N son repelidos por el potencial negativo
de la batería y dirigidos también hacia la unión de los materiales P y N. En dicha
unión los electrones y los huecos se recombinan y permiten así el paso de
corriente.

Figura III.20.

En este caso decimos que tenemos polarización en sentido directo, como se
muestra en la figura III.21. Durante la recombinación de huecos y electrones
pueden ser emitidos fotones que generalmente caen en la región infrarroja del
espectro.

Figura III.21.

Diseñando una unión P-N de forma adecuada, podemos formar una cavidad
láser, cuya región activa está formada por la región de unión de los materiales P
y N. La realización práctica de un láser de semiconductor se muestra
esquemáticamente en la figura III.22.

Figura III.22.


DE LOS LÁSERES DE SEMICONDUCTORES

Debido a su solidez y a sus reducidas dimensiones, estos láseres encuentran
aplicación en cualquier área tecnológico-científica que demande un láser de no
muy alta intensidad. Hoy en día, una de las aplicaciones principales de estos
láseres se encuentra en los sistemas electro-ópticos de comunicación, en los
cuales las líneas de transmisión por medio de cables eléctricos son sustituidas
por fibras ópticas que tienen la ventaja de poder transmitir bastante más
información que los cables eléctricos convencionales, además de ser
prácticamente insensibles a perturbaciones eléctricas exteriores. La figura III.23
(a) ilustra la idea básica de estos sistemas de comunicación. En la actualidad es
posible transmitir hasta 50 000 conversaciones telefónicas simultáneamente,
por medio de una sola fibra óptica. Estos revolucionarios avances logrados en
sistemas de comunicación que utilizan fibras ópticas y diodos láser eran
inimaginables hace unas cuantas décadas.

Figura III.23(a).

Otra aplicación actual muy importante de los diodos láser la encontramos en los
sistemas de lectura de discos ópticos compactos, mejor conocidos como discos
láser o discos compactos. Estos discos contienen cierta información (por lo
común es música pero también puede ser la Enciclopedia Británica), grabada
digitalmente por medio de perforaciones cortas o largas en una laminilla
metálica que es encapsulada en el plástico que constituye el disco compacto
(poniendo a contraluz uno de estos discos podremos apreciar la presencia de
dichas perforaciones). La lectura de la información ahí contenida se realiza en la
forma que se muestra en la figura III.23 (b). Mientras el disco compacto gira, la
presencia o ausencia de perforaciones es detectada por medio de la radiación
láser reflejada en la superficie del disco. Esta radiación reflejada se convierte
finalmente en una señal eléctrica por medio del detector mostrado en la misma
figura.

Figura III.23(b).

LÁSER DE ELECTRONES LIBRES

Todos los sistemas láser anteriormente vistos basan su funcionamiento en la
inversión de población lograda en un medio activo atómico o molecular.

Por tanto, la longitud de onda a la cual el láser emite está inevitablemente
determinada por los centros activos contenidos en la cavidad láser, es decir, por
las transiciones energéticas permitidas a los átomos o moléculas de dicho
medio.

Un láser basado en la emisión de radiación estimulada por electrones libres no
tiene las limitaciones propias de los láseres anteriormente vistos, pues los

electrones libres no están sujetos a la existencia de transiciones energéticas
particulares y por lo tanto pueden generar radiación electromagnética en
cualquier longitud de onda del espectro. Este tipo de láseres utilizan como
medio activo un haz de electrones que se mueve con velocidades cercanas a la de
la luz. Debido a esto se le llama haz relativista de electrones.

Podemos describir un láser de electrones libres como un instrumento que
convierte la energía cinética de un haz relativista de electrones en radiación
láser.

Funcionamiento de un láser de electrones libres

Aunque el principio físico de la emisión estimulada, emisión espontánea y
absorción que tiene lugar en un láser convencional no ocurre en un láser de
electrones libres debido a la inexistencia de centros activos atómicos o
moleculares, ocurren procesos homólogos, como se verá a continuación.

Como es sabido, una partícula eléctricamente cargada —como un electrón— que
es acelerada, radia energía en forma de ondas electromagnéticas. Esta radiación
es llamada emisión Bremsstrahlung, pero cuando es producida por la
aceleración centrípeta de una partícula relativista en un campo magnético recibe
el nombre de radiación . Esta radiación posee un espectro continuo desde los
rayos X hasta las ondas centimétricas. En un láser de electrones libres podemos
generar este tipo de radiación y debido a sus características espectrales la
llamaremos emisión espontánea.

Los procesos de emisión estimulada y de absorción de una onda
electromagnética en un láser de electrones libres ocurren debido al
acoplamiento y consecuente intercambio de energía entre el haz relativista de
electrones y la onda electromagnética propagada en él. Bajo ciertas condiciones
la onda electromagnética puede absorber la energía del haz de electrones. En
este caso decimos que el proceso de "emisión estimulada" ocurre y por lo tanto
la onda electromagnética resulta amplificada.

Por otra parte, en otras condiciones la onda electromagnética cederá su energía
al haz de electrones y en este caso decimos que el proceso de "absorción" está
ocurriendo y por lo tanto la energía de la onda electromagnética será absorbida
por el haz de electrones.

Sin embargo, los principios básicos del electromagnetismo nos dicen que el
intercambio de energía entre un haz de electrones y una onda electromagnética
que se propaga de manera colineal a éste sólo ocurrirá si los electrones del haz
tienen una componente de movimiento transversal a la dirección de
propagación del haz de electrones.

Para producir esta componente transversal de movimiento en los electrones, se
coloca a lo largo del láser un conjunto de imanes cuya función es desviar la
trayectoria rectilínea del haz de electrones y convertirla en una trayectoria
ondulada, tal como se muestra en la figura III.24. De hecho, al conjunto de tal
grupo de imanes se le llama ondulador.

La figura III.25 muestra el diseño esquemático del primer láser de electrones
libres que se construyó. En este caso, el conjunto de imanes del ondulador
forma una estructura helicoidal.

Este tipo de láser ha despertado mucho interés por la posibilidad que tiene de
generar radiación láser en la región ultravioleta y de rayos X suaves del
espectro.

Figura III.24.

Figura III.25.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES

DE ELECTRONES LIBRES

La mayoría de las aplicaciones de este tipo de láseres están apenas en
investigación, pero por su utilidad destacan las relacionadas con el campo
médico. Por otra parte, aplicaciones militares relacionadas con el proyecto de la
iniciativa de defensa estratégica estadounidense, mejor conocido como "La
Guerra de las galaxias", siguen en estudio. Uno de los objetivos es desarrollar
sistemas láser colocados en la Tierra o en el espacio, capaces de destruir misiles
nucleares. La figura III.26 muestra un bosquejo de una de las opciones
estudiadas. No obstante las ventajas actuales y potenciales de este tipo de láser,
uno de sus mayores inconvenientes es, sin duda, su elevado costo, ya que para
generar el medio activo (el haz de electrones) en la actualidad se están usando
enormes y muy costosos aceleradores de partículas.

Figura III.26.

RESEÑA HISTÓRICA

1917. A. Einstein introduce el concepto de emisión estimulada.

1954. N. G. Basov, A. M. Prokhorov e —independientemente— C.H. Townes,
construyen un amplificador de microondas (MÁSER) utilizando el proceso de
emisión estimulada.

1958. A. M. Prokhorov e —independientemente— A. L. Schawlow y C. H.
Townes justifican teóricamente la posibilidad de construir un oscilador óptico
de luz visible (láser).

1960. T. H. Maiman construye el primer láser (de rubí).

1961. A. Javan construye un láser utilizando una mezcla gaseosa de helio-neón.

1961. Hellwarth realiza investigación fundamental sobre el Q-Switching.

1961. Snitzer realiza investigación sobre el láser de Nd:vidrio.

1961-1962. N. Bloenbergen y R.V. Khokhov realizan investigaciones teóricas
fundamentales en el campo de la óptica no lineal y los láseres.

1962-1963. Los primeros láseres de semiconductores funcionan en varios
laboratorios del mundo.

1964. Geusic, Marios y Van Uitert realizan investigación sobre el láser de
Nd:YAG.

1964. Patel construye el primer láser de CO 2.

1964. Kasper y Pimentel desarrollan el láser químico de yodo.

1964. DiDominico y Hargrove desarrollan el Mode-Locking.

1969. Beaulieu desarrolla los láseres TEA.

1970. Basov desarrolla los láseres de excímeros.

1976. Ewing y Brau desarrollan el láser de KrF 2.

1977. Deacon y colaboradoras construyen el primer láser de electrones libres.

AGRADECIMIENTOS

Es un placer agradecer el apoyo proporcionado por varios de mis colegas de
trabajo, muy en particular el del M. C. Armando Mechor con quien en varias
ocasiones platiqué sobre el contenido del presente volumen. Asimismo al señor
Raymundo Mendoza, quien realizó todos los dibujos aquí incluidos y al señor
Arturo Chávez, quien mecanografió casi todo el manuscrito. Algunos de los
dibujos fueron inspirados en diagramas contenidos en diversos informes
anuales del Laboratorio Rutherford Appleton de Inglaterra, cuyos directores
amablemente me proporcionaron.

CONTRAPORTADA
El interés que suscita el láser está en relación directa con la enorme importancia
que su aplicación ha cobrado en diversidad de actividades de nuestra vida. El
láser de Vicente Aboites nos informa con exactitud acerca de esta versátil
herramienta originada a partir de una de las hipótesis más fascinantes de la
ciencia.

Al resolver un problema insoluble para la física tradicional —cómo se distribuye
la energía de la radiación térmica en el espectro electromagnético—, Max Planck
creó la mecánica cuántica, que contribuyó decisivamente a la formación de la
física moderna.

La hipótesis de Planck introdujo un nuevo ente físico, confirmado tanto por la
evidencia experimental como por los trabajos de Einstein y Compton: el cuanto,
corpúsculo cuya energía interviene en los problemas de los fenómenos de
emisión y absorción de la radiación electromagnética o fotón como la unidad de
energía liberada en ese paso de electrones. Así, la unidad de interacción átomo-
fotón da paso a un proceso llamado de emisión estimulada propuesto por Albert
Einstein en 1917 y que permitió la realización del láser, que es un aparato
diseñado para generar ondas electromagnéticas en forma de haces muy
concentrados de luz coherente o en concordancia, a diferencia de una fuente
luminosa que irradia luz de varias longitudes de onda mezcladas.

El láser tiene múltiples aplicaciones. Se utiliza en la industria militar y de
armamentos; en tecnología de la comunicación, cirugía, procesos químicos e
industriales; también interviene en la creación de hologramas.

Esta obra de Vicente Aboites resume los conocimientos sobre este rayo, su
origen, concepción y análisis de los diferentes dispositivos; incluye una
cronología, una semblanza histórica y diversidad de cuadros que muestran los
diversos tipos y usos de láser.

Vicente Aboites estudió física en la UAM-I y filosofía en la UNAM. Obtuvo su
doctorado en física en la Universidad de Essex, Inglaterra, para hacer a
continuación estudios de especialización electrónica en la Universidad Pedro y
Marie Curie de París. Es responsable del Laboratirio del Centro de
Investigaciones de Óptica, profesor de la Universidad Iberoamericana en León,
Gunajuato, y miembro del Sistema Nacional de Investigadores.

Diseño: Carlos Haces

Láser Vicente Aboites

Recomendados

Recomendados

Mais conteúdo relacionado

Mais procurados

Mais procurados (20)

Semelhante a Láser Vicente Aboites

Semelhante a Láser Vicente Aboites (20)

Último

Último (20)

Láser Vicente Aboites